Проводимость скалярная

Электрическая проводимость — скалярная величина, характеризующая свойство изоляционного материала проводить электрический ток под действием постоянного поля. Проводимость изотропных изоляционных материалов оценивают при помощи удельной объемной проводимости и удельной поверхностной проводимости. Для анизотропных материалов вводят понятие максимальной (внутренней) удельной проводимости. [c.13]

Удельная объемная проводимость — величина, обратная удельному объемному сопротивлению. В соответствии с ГОСТ 19880-74 удельную объемную проводимость определяют как величину, равную отношению модуля плотности тока проводимости к модулю напряженности электрического поля, скалярную для изотропного вещества, тензорную для анизотропного вещества. Обозначается эта величина о, единица ее измерения См/м. [c.160]

Ома / == уЕ, где коэффициент пропорциональности у носит название уде.чьной электрической проводимости. В изотропном металле j является скалярной величиной, в анизотропном — симметричным тензором второго ранга. Физический смысл 7 — количество электричества, которое переносится за единицу времени через единицу площади сечения проводника в электрическом поле Е единичной напряженности. [c.74]

В принципе, формулы (5.1.99), (5.1.102) и (5.1.103) позволяют выразить тензор электропроводности через корреляционные функции. Чтобы избежать формальных матричных соотношений, рассмотрим изотропную систему. Тогда справедливы равенства = аа аналогичные равенства для других корреляционных функций, в изотропной среде тензор (Таа ) диагонален, т. е. (Таа ) = ( ) Saa i где а ио) — скалярный коэффициент электропроводности или просто проводимость. Для удельного сопротивления с помощью (5.1.102) и (5.1.103) получаем выражение [c.358]

Твердое тело содержит одновалентных донорных примесей в единице объема и одновалентных компенсирующих акцепторов (Ng < N . Электроны могут возбуждаться из донорных связанных состояний в зону проводимости, в качестве начала отсчета энергии выбирается низший уровень (дно) зоны проводимости, = 0. Зона является изотропной и характеризуется скалярной эффективной массой т . Энергия основного состояния донора Е = —Е , и донор может присоединить электрон при этой энергии любым из способов возбужденными состояниями доноров в этой задаче мы пренебрегаем. При термодинамическом равновесии квази-фермиевские уровни для состояний [c.418]

Интегрирования в (69.10) могут быть выполнены, если мы, как и в (68.23), предположим, что энергетические поверхности вблизи экстремумов в валентной зоне и зоне проводимости имеют параболический вид со скалярными эффективными массами. Если, далее, прямые переходы разрешены, то матричные элементы можно считать не зависящими от к и их можно вынести из-под знака интеграла. Если переходы запрещены, то, согласно (68.24), под интегралом появляется дополнительный множитель к. [c.273]

Наконец, отметим, что метод, примененный для вычисления косвенных взаимодействий в металлах, может быть распространен и на изоляторы. Для изоляторов используется модель заполненной валентной полосы шириной отделенной от незаполненной полосы проводимости промежутком 12т , Для скалярного взаимодействия можно произвести вычисление,. аналогичное проведенному выше для металлов. Если принять для простоты, что то, как показано в [45], [c.199]

Возможность создания ядерной динамической поляризации при насыщении электронного резонанса была предсказана теоретически, реализована экспериментально для случаев, когда в образце суш,ествует быстрое электронно-ядерное относительное движение (парамагнитные примеси в жидкости, электроны проводимости в металлах и полупроводниках), для различных типов электронных статистик (Ферми или Больцмана) и для различных типов электронно-ядерных взаимодействий (скалярное или диполь-дипольное). [c.365]

Однако теперь, чтобы вычислить скалярную проводимость, необходимо взять двойной интеграл по к и к. Первое слагаемое в правой части (10.126) даст нам результат, к которому мы пришли в (10.122). Однако от второго слагаемого мы вновь получим а, но с добавочным сомножителем, пропорциональным величине [c.509]

Т. е. циркуляция вектора магн. напряжённости вдоль замкнутого контура Ь (сумма скалярных произведений вектора Н в данной точке контура на бесконечно малый отрезок Ш контура) определяется полным током через произвольную поверхность 5, ограниченную данным контуром. Здесь /ц — проекции плотности тока проводимости о на нормаль к бесконечно малой площадке являющейся ча- [c.390]

Магнитная проводимость А—скалярная величина, равная отношению магнитного потока в рассматриваемом участке магнитной цепи к разности магнт-ных потенциалов в этом участке [c.136]

Рассматривая ползучесть как некоторый вид квазивязкого течения металла, мы должны допустить, что в каждый момент скорость ползучести при данном структурном состоянии определяется однозначно действующим напряжением и температурой. Структурное состояние — это термин, чуждый по существу механике, поэтому применение его в данном контексте должно быть пояснено более детально. Понятие о структурном состоянии связано с теми или иньгаи физическими методами фиксации этого состояния — металлографическими наблюдениями, рентгеноструктурным анализом, измерением электрической проводимости и т. д. Обычно физические методы дают лишь качественную характеристику структуры, выражающуюся, например, в словесном описании картины, наблюдаемой на микрофотографии шлифа. Иногда эта характеристика может быть выражена числом, но это число бывает затруднительно ввести в механические определяющие уравнения. В современной физической литературе, относящейся к описанию процессов пластической деформации и особенно ползучести, в качестве структурного параметра, характеризующего, например, степень упрочнения материала, принимается плотность дислокаций. Понятие плотности дислокаций нуждается в некотором пояснении. Линейная дислокация характеризуется совокупностью двух векторов — направленного вдоль оси дислокации и вектора Бюргерса. Можно заменить приближенно распределение большого числа близко расположенных дискретных дислокаций их непрерывным распределением и определить, таким образом, плотность дислокаций, которая представляет собою тензор. Экспериментальных методов для измерения тензора плотности дислокаций не существует. Однако некоторую относительную оценку можно получить, например, путем подсчета так называемых ямок травления. Когда линия дислокации выходит на поверхность, в окрестности точек выхода имеется концентрация напряжений. При травлении реактивами поверхности кристалла окрестность точки выхода дислокаций растравливается более интенсивно, около этой точки образуется ямка. Таким образом, определяется некоторая скалярная мера плотности дислокаций, которая вводится в определяюпще уравнения как структурный параметр. Условность такого приема очевидна. [c.619]

В отличие от (1) для сферы >0, что соответствует отталкиванию противоположных участков её поверхности. Для параллелепипеда знак зависит от соотношения длин его рёбер, и при выполнении определ. условий обращается в нуль (С. Г. Мамаев, Н, Н. Трунов, 1979). Проделаны также вычисления 3. К. для конфигурации двугранного угла, для спинорного поля между проводящими пластинами, для полей с самодействием, для объёмов, ограниченных движущимися стенками разработаны методы учёта неиде-альности границ (получены поправки на конечность проводимости материала стенок [5], на шероховатости разных типов [6 ] и т. д.). Большое число результатов по вычислению Э. К, относится к пространствам с нетривиальной топологией. Так, для закрытых изотропных космологических моделей с масштабным фактором а (в них пространство является 3-сферой с топологией S ) казимировская плотность энергии безмассовых скалярного и спинорного полей даётся выражениями (Л, Форд, [c.644]

Проводимость абсолюгиая 489 Произведение векюра на тензор 50 скалярное 53 [c.901]

Ui = onst, то для решения дифференциальных уравнений в частных производных можпо использовать классический способ разделения переменных. Таким ь1етодом фактически и воспользовался Мн для решения упоминавшейся выше задачи о сфере, обладающей конечной проводимостью. В этом случае решение краевой задачи имеет вид бесконечного ряда и его ценность зависит от легкости вычисления необходимых функций, а также от скорости, с которой ряд сходится. Этот метод применялся в различных случаях (помимо задачи со сферой) особенно надо отметить его использование в случае дифракции на круглом диске или отверстии [5]. Следует, однако, замерить, что ли1иь некоторые из этих работ относятся к чисто скалярным задачам типа задач, встречающихся в теории звуковых волн малой амплитуды дальше будет показано, что двумерные задачи в электромагнитной теории принадлежат в основно.м к этому типу, но в других случаях векторная природа электромагнитного поля приводит к дополнительным осложнениям. [c.514]

Механизм релаксации, обусловленный скалярным взаимодействием (IX.1), можно представить себе следующим образом. Взаимодействие вызывает одновременные переворачивания электронного и ядерного спинов в противоположных направлениях энергия (сОе — соп) (где со = —Уе о и соп = —Уп о электронная и ядерная ларморовские частоты), требуемая для такого переворачивания, обеспечивается за счет изменения кинетической энергии электрона. Из статистики Ферми, которой подчиняются электроны проводимости в металле, вытекают два следствия, которые одинаково важны для ядерного релаксационного механизма. Во-первых, средняя кинетическая энергия электронов много больше, чем тепловая энергия /сТ, и того же порядка, что и энергия Ферми во-втЬрых, вследствие принципа Паули, большинство электронов проводимости не могут получить или отдать даже малую энергию Ь (сое — со ). Поэтому вклад в ядерные релаксационные процессы дает только часть кТ Е г электронов, находящихся на границе распределения Ферми. Вероятность переворачивания ядерного спина по порядку величины может быть вычислена следующим образом. Электронное поле, создаваемое электроном проводимости в месте расположения ядра, можно рассматривать как флуктуирующее локальное поле со временем корреляции Тс. Если мы примем в среднем один электрон проводимости на атомный объем, то время Тс, грубо определяющее продолжительность, в течение которой электрон проводимости может быть локализован в окрестности данного атома, согласно квантовомеханическим представлениям, по порядку величины равно — где Ер — энергия Ферми. [c.332]

Две характерные особенности ядерной релаксации, вызванной взаимодействием с электронами проводимости в металлах, которые делают этот механизм сущ ественно отличным, например, от механизма релаксации, обусловленного фиксированными парамагнитными примесями, состоят в том, что электроны подчиняются статистике Ферми и находятся в быстром движении. Основные следствия упомянутых особенностей заключаются соответственно в пропорциональности скорости ядерной релаксации 1/Гь абсолютной температуре Т и возможности получения ядерной поляризации (эффект Оверхаузера), как было указано в разделе А. Другая менее сущ е-ственная особенность рассматриваемого механизма релаксации состоит в скалярном характере взаимодействия Л (1-8) между электронным и ядерным спинами, сущ ествование которого предполагается. Как было показано в гл. VIII, основное изменение, которое происходит в случае, еслж взаимодействие является в основном диполь-дипольным (для р-электро-нов), а не скалярным (для 5-электронов), состоит в изменении знака динамической ядерной поляризации. [c.361]

В отсутствие магнитного поля диэлектрическая проницаемость, описывающая оптические свойства кристалла с кубической решеткой, является скалярной величиной. При наложении магнитного поля диэлектрическая проницаемость становится тензором, подобно тому как проводимость в магнитном поле описывается тензором магнитопроводимости. Существуют оси высокой симметрии для магнитного поля и тянущих полей, по которым упрощается интерпретация данных оптических и электрических измерений. Кроме того, как и в случае обычных оптических измерений, интерпретация зависит от того, свободные или связанные носители играют превалирующую роль (например, если H(й Eg). [c.407]

Сферический резонатор. Е-колебания. Разделение переменных производится в сферической системе координат р, ф, 9 начало отсчета совмещено с центром сферы. Рассматриваемый класс колебаний характеризуется условием Яр=0. Введением потенциалов любая [2] задача сводится к скалярному волновому уравнению, которое решается по обычной схеме. Собственные поля Етппр ко-лебаний в приближении идеальной проводимости стенок резонатора имеют вид [c.97]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...